0374

1. Введение

В настоящее время мощные полупроводниковые ла­ зеры Фабри – Перо, излучающие в спектральном диапазоне 900 – 1100 нм, активно используются для решения широкого спектра практических задач, таких как накачка твердотельных и волоконных лазеров, нелинейное преобразование частоты, дальнометрия и лидарные комплексы, прямая обработка материалов. Для всех практических приложений требуется решать задачу согласования оптических элементов и лазерного пучка с целью его преобразования (коллимации или фокусировки) для последующего эффективного использования. Для мощных полупроводниковых лазеров направленность выходного излучения принято характеризовать параметрами угловой расходимости, отдельно для перпендикулярного и параллельного слоям гетероструктуры направлений. Это связано с тем, что в перпендикулярном направлении расходимость определяется свойствами поперечного волновода, поддерживающего нулевую моду и сформированного слоями гетероструктуры. Расходимость в параллельном направлении определяется свойствами конструкции латерального волновода, который в большинстве случаев

С.О.Слипченко, А.А.Подоскин, Д.Н.Николаев, В.В.Шамахов, И.С.Шашкин, М.И.Кондратов, И.Н.Гордеев, А.Е.Гришин, А.Е.Ка­ закова, П.С.Гаврина, К.В.Бахвалов, П.С.Копьев, Н.А.Пихтин.

Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, Россия, 194021 С.-Петербург, Политехническая ул., 26;

e-mail: SergHPL@mail.ioffe.ru

Поступила в редакцию 9 ноября 2022 г., после доработки – 13 февраля 2023 г.

формируется вытравленными мезаканавками. Для мощных полупроводниковых лазеров ширина латерального волновода может составлять от 100 до 1000 мкм [1, 2], что определяет его многомодовый характер. Несмотря на многомодовый характер латерального волновода, типичная расходимость излучения в параллельном направлении составляет 6 – 12° [3, 4]. Поперечный волновод конструируют таким образом, чтобы он поддерживал только одну фундаментальную моду, однако расходимость излучения в перпендикулярном направлении может составлять десятки градусов [5, 6]. Снижение расходимости излучения в перпендикулярном направлении позволит упростить требования к оптическим элементам, используемым для преобразования этого излучения.

Во многих работах исследовалась расходимость из­ лучения мощных полупроводниковых лазеров в перпендикулярной плоскости и предлагались решения для ее снижения. Так, в [7] рассматривались мощные полупро­ водниковые лазеры на длину волны 980 нм на основе

структуры с волноводом Al0.3Ga0.7As толщиной 4 мкм, где экспериментально была продемонстрирована угловая

расходимость излучения 16 – 19° на уровне половины высоты от максимума интенсивности (FWHM).

В работе [8] авторы обращают внимание на влияние активной области на основе трех квантовых ям InGaAs на волноводные свойства при использовании сверхши­ роких волноводных слоев. Высокий показатель преломления квантовых ям InGaAs локализует распределение поля моды, что делает неэффективным расширение волноводного слоя для решения задачи снижения расходимости излучения перпендикулярного дальнего поля. В качестве решения данной проблемы была предложена кон-

струкция активной области с оптимизированными по толщине и составу барьерами GaAsP, характеризую­ щимися пониженным показателем преломления [9]. Это позволило создать на основе симметричной гетероструктуры с волноводным слоем толщиной 8.6 мкм мощные полупроводниковые лазеры на длину волны 1065 нм с угловой расходимостью Q 95 % = 15.6 ° [9]. Как отмечают авторы [9], характеристики полученных лазерных диодов были ограничены эффектом накопления дырок в р-части волновода из-за сниженной эффективности инжекции дырок в активную область из-за широкозонных GaAsPбарьеров.

Другой подход, позволяющий снизить расходимость, основан на использовании одномерных фотонных кристаллов, сформированных периодическими гетероструктурами [10, 11]. В работе [11] продемонстрирована возможность создания полупроводниковых лазеров на основе гетероструктуры с одномерным фотонным кристаллом общей толщиной более 16 мкм, что позволило получить для перпендикулярной плоскости расходимость Q 95 % = 9.8°. Данные характеристики были получены для квазинепрерывного режима работы мощных полупроводниковых лазеров с апертурой 150 мкм при мощности 4.2 Вт, которая была ограничена тепловым насыщением ваттамперной характеристики (ВтАХ).

Снизить расходимость излучения в перпендикулярном направлении также возможно за счет использования сверхузких волноводов [12]. В этом случае нет необходимости решать задачу модовой селекции, как в сверхшироких волноводах [13]. В работе [12] показано, что использование сверхузкого волновода толщиной 100 нм позволило для лазеров, излучающих на длине волны 1050 нм, снизить расходимость в перпендикулярном направлении до 18 °. В предельном случае волновод может быть сформирован только одной квантовой ямой. Так, в работе [14] продемонстрированы лазеры на длину волны 1065 нм, в которых волновод сформирован одиночной квантовой ямой InGaAs. Это позволило обеспечить в перпендикулярной плоскости расходимость, равную 15 °, однако отсутствие барьеров, ограничивающих инжектированные носители заряда и лазерную моду, привело к существенным электрическим и оптическим потерям.

Таким образом, сохраняет актуальность задача создания высокоэффективных мощных полупроводниковых лазеров с пониженной расходимостью излучения в дальней зоне, в плоскости, перпендикулярной слоям гетероструктуры. В настоящей работе исследованы подходы, направленные на снижение расходимости излучения перпендикулярного дальнего поля мощных полупроводниковых лазеров (l = 976 нм), изготовленных на основе асимметричных AlGaAs/GaAs-гетероструктур c различной конструкцией активной области, и проведен анализ их эффективности в непрерывном режиме генерации.

2. Результаты исследований

Как было отмечено выше, расходимость в перпендикулярном направлении определяется конструкцией волновода лазерной гетероструктуры. Если рассмотреть классический трехслойный волновод, то видно, что минимальную расходимость излучения можно получить в структурах со сверхузким, а также с расширенным волноводом (рис.1). В качестве примера приведен расчет расходимости поля нулевой моды в волноводе симметричной

Рис.1.  Расчетные угловые расходимости излучения для нулевой моды на уровне половины высоты от максимума интенсивности (FWHM) и на уровне, захватывающем 95 % излучаемой мощности (Q 95 %), в зависимости от толщины волновода для гетероструктуры с волноводом AlxGa 1–x As (х = 0.2), эмиттерами AlxGa 1–x As (х = 0.35), квантовой ямой InGaAs, расположенной в центре волновода

(l = 976 нм).

гетероструктуры (l = 976 нм) с различной толщиной волноведущего слоя, широкозонных эмиттеров и квантовой ямы InGaAs, расположенной в центре. В расчете формы моды методом конечных элементов (Comsol) использовалось приближение диэлектрического волновода. На начальных этапах исследования полупроводниковых инжекционных лазеров проводились оценки влияния ширины волновода на расходимость излучения [15]. Однако данные расчеты проводились для двойных гетероструктур без квантово-размерных активных областей, что, как будет показано ниже, является критически важным для получения точных количественных результатов.

В работе [12] было показано, что для узких волноводов снижение расходимости возможно не только за счет изменения толщины волноводного слоя, но и при использовании тонких широкозонных барьеров на границе волновод – эмиттер. Получено, что оптимизация толщины таких барьеров позволяет снизить расходимость до 15 °. Однако если рассматривать распределение лазерной моды

всверхтонком волноводе, то видно, что она распределена

вобласти, размер которой существенно шире толщины волновода [12]. Чтобы ограничить моду в волноводном слое и сохранить низким значение расходимости в перпендикулярном направлении, толщина волноводного слоя должна быть увеличена. Увеличение толщины волноводного слоя приводит к тому, что волновод может поддерживать также моды высокого порядка. По этой причине требуется оптимизация конструкции, направленная на селекцию мод. В качестве базовой была выбрана конструкция гетероструктуры, включающая асимметричные эмиттеры и волноводный слой толщиной 4 мкм. Профиль показателя преломления n гетероструктуры показан на рис.2,а. Другим следствием расширения волноводного слоя является снижение фактора оптического ограничения в активной области. В связи с этим были рассмотрены конструкции, где активная область сформирована на основе одной (SQW-тип) и двух (DQW-тип) квантовых ям. На этапе моделирования проводилась оптимизация гетероструктур обоих типов, направленная на поиск положения активной области, при котором обеспечивается следующее условие:

до р-эмиттера D = 1.27 мкм) и DQW (расстояние до р-эмиттера D = 0.53 мкм) соответственно. Основная причина такого различия в значениях Q 95 % связана с появ­ лением «ушей» в диаграмме направленности из-за увеличения силы волновода за счет увеличения среднего показателя преломления в активной области на основе двух квантовых ям.

На основании проведенного моделирования были изготовлены две гетероструктуры. Обе структуры включали в себя асимметричные эмиттеры (для n-эмиттера n = 3.38, для p-эмиттера n = 3.34) и волноводный слой (n = 3.40) толщиной 4 мкм на основе твердых растворов AlGaAs, обеспечивающих профиль показателя преломления, показанный на рис.2,a. Для SQW-гетероструктуры использовалась активная область InGaAs на основе одной квантовой ямы, расположенной на расстоянии 1.27 мкм от р-эмиттера. Для DQW-гетероструктуры использовалась активная область на основе двух квантовых ям InGaAs, расположенных на расстоянии 0.53 мкм от р-эмиттера. Гетероструктуры были выращены методом МОС-гидридной эпитаксии на установке с вертикаль­ ным реактором Emcore. На основе выращенных гетероструктур были изготовлены полупроводниковые лазеры Фабри – Перо мезаполосковой конструкции с шириной излучающей апертуры 100 мкм. Для исследования из­ лучательных характеристик все экспериментальные образцы напаивались р-контактом вниз на медные тепло­ отводы.

В первой части экспериментальных исследований была проведена характеризация обоих типов гетероструктур. Для этого исследовались ватт-амперные характеристики в непрерывном режиме генерации, при температуре 25°, для лазеров с естественно сколотыми зеркалами и различной длиной резонатора. На рис.4 приведены экспериментальные зависимости обратной дифференциальной квантовой эффективности от длины резонатора и пороговой плотности тока от обратной длины резонатора для исследуемых гетероструктур. Видно, что гетероструктуры обладают одинаковыми внутренними оптическими потерями и внутренним квантовым выходом, которые составили 0.27 см–1 и 99 % соответственно. Увеличение количества квантовых ям привело к повышению пороговой плотности тока для DQW-структуры. Так, значения тока прозрачности составили 94 и 143 А/см2 для SQW- и DQW-структуры соответственно. Несмотря на то что объем активной области вырос в два раза, ток прозрачности увеличился примерно в 1.5 раза, что связано с усилением волноводных свойств и увеличением фактора оптического ограничения в активной области для DQWструктуры более чем в два раза (табл.1).

На рис.5 показаны экспериментальные диаграммы направленности по быстрой оси лазера (плоскость, перпендикулярная слоям гетероструктуры). Видно, что для SQW-структуры экспериментальное дальнее поле с достаточной степенью точности повторяет расчетное. При этом экспериментальные расходимости перпендикуляр-

ного дальнего поля на уровне FWHM и Q 95 % в этом случае составили 12.9° и 23.2°, что сравнимо с расчетными

значениями (см. табл.1). Картина существенно другая для структуры DQW. Как видно из рис.5, экспериментальное дальнее поле заметно шире расчетного, при этом наиболее сильно отличия проявляются на уровне основания (рис.5,б). Как отмечалось выше, для DQW-конструкции уже в расчете структура дальнего поля содержала пара-

Рис.4.  Экспериментальные зависимости обратной дифференциальной квантовой эффективности hd–1 от длины резонатора L (а) и пороговой плотности тока Jth от обратной длины резонатора (б) для лазеров, изготовленных на основе оптимизированных SQW- и DQW-конструкций. Приведены расчетные значения внутреннего квантового выхода (hi), внутренних оптических потерь (ai) и пороговой плотности тока прозрачности (Jtr).

Рис.5.  Сравнение экспериментальных и расчетных диаграмм направленности в плоскости, перпендикулярной слоям гетероструктуры, для лазеров на основе оптимизированных конструкций

SQW (а) и DQW (б).

зитные «уши», однако в эксперименте данный эффект усилился. В результате для этой конструкции значения экспериментальных параметров FWHM и Q 95 % заметно выше расчетных и составили 15.6° и 41.8° соответственно

(табл.1).

Вторая часть экспериментальной работы была направлена на исследования мощностных характеристик одиночных полупроводниковых лазеров в непрерывном режиме генерации. В связи с низкими внутренними оптическими потерями имеется возможность увеличения длины Фабри – Перо-резонатора полупроводниковых лазеров без заметного падения выходной дифференциальной квантовой эффективности. Для экспериментальных исследований была выбрана гетероструктура SQW, на основе которой изготавливались лазеры с длиной резонатора 6 мм, а также с нанесенными просветляющими и отражающими покрытиями (AR/HR). Лазерные кристаллы так же, как и в первой части исследований, напаивались р-стороной вниз на медные теплоотводы. При измерениях поддерживалась постоянная температура медного

основания, на которое был смонтирован теплоотвод с лазерным диодом.

На рис.6 показан набор ватт-амперных характеристик, полученных для температур 25, 35, 45 и 55 °C. Видно, что в указанном диапазоне температур пороговый ток лазера меняется несущественно – от 790 мА/25 °C до 980 мА/55 °C, несмотря на низкий фактор оптического ограничения в активной области из-за широкого волновода и конструкции активной области на основе одной квантовой ямы. Из рис.6 также следует, что для температуры эксперимента 25 °C и непрерывного режима генерации ВтАХ сохраняет линейность для всего исследуемого диапазона, что свидетельствует о высокой эффективности отвода тепла из-за низкого теплового сопротивления, обеспеченного длинным резонатором. В результате для рабочей температуры 25 °C продемонстрирована непрерывная мощность 9 Вт при токе 10 А. Типичная форма спектра лазерной генерации при выходной мощности 9 Вт и температуре теплоотвода 25 °C показана на вставке к рис.6. Повышение рабочей температуры приводит к снижению излучательной эффективности, что выражается в падении достигаемой выходной оптической мощности (рис.6). В результате для рабочей температуры 55 °C непрерывная мощность 9 Вт была получена для тока накачки 11.4 А. Если для рабочей температуры 25 °C отклонение ВтАХ от линейной зависимости было несущественным, то для рабочей температуры 55 °C отклонение ВтАХ начинается примерно с 6.5 А. Как показал экспериментальный анализ факторов, определяющих насыщение ВтАХ [16], такое поведение связано как с ростом внутренних оптических потерь, так и со снижением внутреннего квантового выхода. Для рассматриваемых конструкций кристаллов, характеризующихся увеличенной длиной резонатора, рост внутренних оптических потерь может оказывать существенное влияние. Стоит отметить, что повышение температуры также не привело к «катастрофическому» разрушению выходного зеркала. Мы связываем это с двумя факторами. Первый – это используемое покрытие выходного зеркала на основе пленки AlN [17], второй фактор обусловлен снижением плотности мощности за счет увеличения объема моды в конструкции гетероструктуры с волново-

дом, расширенным до 4 мкм, по сравнению с конструкциями на основе более узких волноводов, как, например, в работе [18].

3. Заключение

Полученные результаты показали, что использование расширенных волноводов для решения задачи снижения угловой расходимости излучения в дальней зоне требует оптимизировать конструкцию гетероструктуры. В первую очередь данная работа должна быть связана с выбором конструкции активной области, куда входит не только оптимизация параметров непосредственно квантоворазмерных активных областей, но также их положение в расширенном волноводном слое. Как показали расчеты, последнее оказывает существенное влияние на величину Q 95 %, которая является ключевой при решении задач, связанных с вводом лазерного излучения в оптические волокна с низкими потерями или с формированием внешних резонаторов. Полученные результаты показали, что работа может быть продолжена в направлении снижения именно величины Q 95 % за счет разработки гетероструктур с высокой степенью асимметрии, сохраняющих при этом приемлемое значение фактора оптического ограничения в активной области для нулевой моды.

Исследования выполнены при поддержке гранта Российского научного фонда (проект № 19-79-30072). В части разработки технологии постростовых операций изготовления полупроводниковых лазеров исследования проводились за счет Государственного задания ФТИ им. А.Ф.Иоффе.

1.Slipchenko S.O., Podoskin A.A., Golovin V.S., Pikhtin N.A., Kop’ev P.S. IEEE Photonics Technol. Lett., 33 (1), 7 (2021). DOI: 10.1109/LPT.2020.3040063.

2.Platz R., Erbert G., Pittroff W., Malchus M., Vogel K., Tränkle G. High Power Laser Sci. Eng., 1 (1), 60 (2013). DOI: 10.1017/ hpl.2012.1.

3.Bai J.G. et al. Proc. SPIE, 7953, 79531F (2011). DOI: 10.1117/12.875849.

4.Winterfeldt M., Crump P., Wenzel H., Erbert G., Tränkle G. J. Appl. Phys., 116 (6), 063103 (2014). DOI: 10.1063/1.4892567.

5.Hasler K.H. et al. Semicond. Sci. Technol., 29 (4), 045010 (2014). DOI: 10.1088/0268-1242/29/4/045010.

6.Слипченко С.О. и др. ФТП, 47 (8), 1082 (2013).

7.Слипченко С.О. и др. Письма в ЖТФ, 29 (23), 26 (2003).

8.Crump P., Pietrzak A., Bugge F., Wenzel H., Erbert G., Tränkle G. Appl. Phys. Lett., 96 (13), 131110 (2010). DOI: 10.1063/1.3378809.

9.Pietrzak A., Crump P., Wenzel H., Erbert G., Bugge F., Tränkle G.

IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron., 17 (6), 1715 (2011). DOI: 10.1109/JSTQE.2011.2109939.

10.Maximov M.V., Shernyakov Y.M., Novikov I.I., Shchukin V.A., Shamid I., Ledentsov N.N. Electron. Lett., 39 (24), 1729 (2003). DOI: 10.1049/el:20031127.

11.Lijie Wang et al. IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron., 21 (6), 343 (2015). DOI: 10.1109/JSTQE.2015.2420669.

12.Шашкин И.С. ФТП, 54 (4), 414 (2020). DOI: 10.1134/ S1063782620040181.

13.Слипченко С.О. и др. ФТП, 38 (12), 1477 (2004).

14.Слипченко С.О., Подоскин А.А., Пихтин Н.А., Лешко А.Ю.,

Рожков А.В., Тарасов И.С. Письма в ЖТФ, 39 (8), 9 (2013).

15.Богданкевич О.В., Дарзнек С.А., Елисеев П.Г. Полупровод­ никовые лазеры (М.: Наука, 1976).

16.Veselov D.A., Bobretsova Y.K., Klimov A.A., Bakhvalov K.V., Slipchenko S.O., Pikhtin N.А. Semicond. Sci. Technol., 36 (11), 115005 (2021). DOI: 10.1088/1361-6641/ac1f83.

17.Берт Н.А. и др. ФТП, 49 (10), 1429 (2015).

18.Гаврина П.С. и др. Квантовая электроника, 51 (2), 129 (2021) [Quantum Electron., 51 (2), 129 (2021)].